经典物理研究的一个重要对象就是力force。比如牛顿力学的核心就是 $\mathbf{F}=m\mathbf{a}$ 这个公式，剩下的什么平抛圆周简谐运动都可以用这货加上微积分推出来。但是力有一点不好，它是个向量vector（既有大小又有方向），所以即便是简单的受力分析，想解出运动方程却难得要死。很多时候，从能量的角度出发反而问题会变得简单很多。能量energy说到底就是力在空间上的积分（能量=功=力×距离），所以和力是有紧密联系的，而且能量是个标量scalar，加减乘除十分方便。分析力学中的拉格朗日力学和哈密顿力学就绕开了力，从能量出发，算运动方程比牛顿力学要简便得多。
在电磁学里，我们通过力定义出了场field的概念。我们注意到洛仑兹力总有着 $\mathbf{F}=q\left(\mathbf{E}+\mathbf{v}\times\mathbf{B}\right)$ 的形式，具体不谈，单看这个公式就会发现力和电荷（或电荷×速度）成正比。那么我们便可以刨去电荷（或电荷×速度）的部分，仅仅看剩下的这个“系数”有着怎样的动力学性质。也就是说，场是某种遍布在空间中的东西，当电荷置于场中时便会受力。具体到两个电荷间的库仑力的例子，就可以理解为一个电荷制造了电场，而另一个电荷在这个电场中受到了力，反之亦然。类似地我们也可以对能量做相同的事情，刨去能量中的电荷（或电荷×速度），剩下的部分便是势potential。
一张图表明关系： 积分 力－－－＞能 ｜ ｜ 场＜－－－势 微分
具体需要指出，这里的电场（标为 $\mathbf{E}$ ）和磁场（标为 $\mathbf{B}$ ）都是向量场，也就是说空间中每一个点都对应着一个向量。如果我们把$xyz$三个分量分开来看的话，这就是三个标量场。而能量和势是标量（电磁学中的势其实并不是标量，原因马上揭晓），放到空间中也就是一个标量场。在力/场和能量/势之间互相转化的时候，我们是在3<->1个标量场之间转化，必然有一些信息是丢掉了的。怎么办？
一个显而易见的答案是**“保守力场”conservative force field**。在这样一个场中，能量（做功）不取决于你选择什么样的路径。打个比方，你爬一座山，无论选择什么路径，只要起点和终点一样，那么垂直方向上的差别都是一样的，做的功也一样多。在这种情况下，我们对力场有了诸多限制，也就是说，我假如知道了一个保守力场的$x$一个分量，那么另两个分量$yz$就随之确定了，我没得选（自由度其实只有一个标量场）。有了保守力场这样的额外限制，向量场**$F$（3个标量场）和（1个）标量场$V$之间的转化便不会失去信息了。具体而言，二者关系可以写作 $\mathbf{F}=-\nabla V$ 。这里不说具体细节，你只要知道 $\nabla$ 是一种固定的、把一个标量场变成三个标量场的算法就可以了（叫做算符operator**）。
那么我们想问，电场和磁场是不是保守力场呢？很不幸，不是。在静电学中，静止的电场是保守的，但在电动力学中，只要有变化的电场和磁场，电场就不是一个保守力场了；而磁场从来都不是保守力场。这也就是说明，在电磁学中，我们很少涉及能量这个概念，因为它不能完整地描述一个电磁场。我们更多时候只关注“场”这个概念，尽管因此我们不得不涉足很多向量微积分，但我们没有办法，这是不让信息丢掉的唯一办法。那么，既然势也是标量，它是否也是一个没什么用的概念呢？恰恰相反，在电动力学中我们定义出了**“向量势”vector potential**，以保留额外的自由度。后面我会更具体地谈到这一点。
总而言之，我想说明一点，那就是电磁学的主要研究对象是电场和磁场，而麦克斯韦方程组就是描述电场和磁场的方程。势（包括电势和磁向量势）也是有用的概念，而且不像引力势是一个标量，在电磁学中势不得不变成一个向量。
前边说到，麦克斯韦方程组Maxwell equations是描述电场和磁场的方程。前边也说到，因为电磁场不是保守力场，它们有三个标量场的自由度，所以我们必须用向量微积分来描述电磁场。因此，麦克斯韦方程组每个式子都出现了向量微积分，而整个方程组也有积分形式和微分形式两种。这两种形式是完全等价的，只是两种不同的写法。这里我先全部写出。
积分形式：
$$ \text{(1-1)} \quad \oint_{\partial V} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{a} = \frac{Q_V}{\epsilon_0}, $$
$$ \text{(1-2)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{l} = -\frac{d}{dt} \int_{S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{a}, $$
$$ \text{(1-3)} \quad \oint_{\partial V} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{a} = 0, $$
$$ \text{(1-4)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{l} = \mu_0 I_S + \mu_0 \epsilon_0 \frac{d}{dt} \int_{S} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{a}. $$
微分形式：
$$ \text{(2-1)} \quad \nabla \cdot \mathbf{E} = \frac{\rho}{\epsilon_0}, $$
$$ \text{(2-2)} \quad \nabla \times \mathbf{E} = -\frac{\partial}{\partial t} \mathbf{B}, $$
$$ \text{(2-3)} \quad \nabla \cdot \mathbf{B} = 0, $$
$$ \text{(2-4)} \quad \nabla \times \mathbf{B} = \mu_0 \mathbf{J} + \mu_0 \epsilon_0 \frac{\partial}{\partial t} \mathbf{E}. $$
这里 $\mathbf{E}$ 表示电场， $\mathbf{B}$ 表示磁场， $\epsilon_0$ 和 $\mu_0$ 只是两个常数暂时可以忽略。积分形式中 $Q$ 是电荷， $I$ 是电流， $V$ 表示一块体积， $\partial V$ 表示它的表面，而 $S$ 表示一块曲面， $\partial S$ 表示它的边缘。微分形式中 $\rho$ 是电荷密度（电荷/体积）， $\mathbf{J}$ 是电流密度（电流/面积）， $\nabla\cdot$ 和 $\nabla\times$ 是两个不同的算符，基本可以理解为对向量的某种微分。
先不说任何细节，我们可以观察一下等式的左边。四个方程中，两个是关于电场 $\mathbf{E}$ 的，两个是关于磁场 $\mathbf{B}$ 的；两个是曲面积分 $\int \cdots d\mathbf{a}$ 或者散度 $\nabla\cdot$ ，两个是曲线积分 $\int \cdots d\mathbf{l}$ 或者旋度 $\nabla\times$ 。不要管这些术语都是什么意思，我后面会讲到。但光看等式左边，我们就能看出四个式子分别描述电场和磁场的两个东西，非常对称。
这一部分和下一部分中，我来简单讲解四个式子分别代表什么意思，而不涉及任何定量和具体的计算。
我们从两个电荷之间的库仑力讲起。库仑定律 (**Coulomb’s Law)**是电学中大家接触到的最早的定律，有如下形式：
$$ \text{(3)} \quad \mathbf{F} = \frac{1}{4 \pi \epsilon_0} \frac{Q_1 Q_2}{r^2} \mathbf{\hat{r}}, $$
其中 $Q$ 是电荷，$r$ 是电荷之间的距离，$\mathbf{r}$ 是表示方向的单位向量。像我之前说的，把其中一个电荷当作来源，然后刨去另一个电荷，就可以得到电场的表达式。
高中里应该还学过**安培定律 (Ampere’s Law)，也就是电流产生磁场的定律。虽然没有学过具体表达式，但我们已经能看出它与库仑定律之间的区别。库仑定律描述了“两个”微小来源（电荷）之间的“力”，而安培定律是描述了“一个”来源（电流）产生的“场”。事实上，电磁学中也有磁场版本的库仑定律，描述了两个微小电流之间的力，叫做**毕奥-萨伐尔定律 (Biot-Savart Law)；反之，也有电场版本的安培定律，描述了一个电荷产生的磁场，叫做**高斯定律 (Gauss’s Law)**。这四个定律之间有如下关系：
| 电场 | 磁场 | |
|---|---|---|
| 两个微小来源之间的力 | 库仑定律 | 毕奥-萨伐尔定律 |
| 单个来源产生的场 | 高斯定律 | 安培定律 |
数学上可以证明库仑定律（毕奥-萨伐尔定律）和高斯定律（安培定律）在静电学（静磁学）中是完全等价的，也就是说我们可以任意假设一个定律，从而推导出另一个定律。然而如果我们想从静止的静电学和静磁学推广到电动力学，前者是非常不便的而后者很却容易，所以尽管库仑定律在中学中常常提到，麦克斯韦方程组中却没有它，有的是高斯定律和安培定律。这两个定律分别是麦克斯韦方程组里的(1)和(4)的第一项，即：
高斯定律（积分、微分形式）：
$$ \text{(4-1)} \quad \oint_{\partial V} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{a} = \frac{Q_V}{\epsilon_0}, $$
$$ \text{(4-2)} \quad \nabla \cdot \mathbf{E} = \frac{\rho}{\epsilon_0}. $$
安培定律（积分、微分形式）：
$$ \text{(5-1)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{l} = \mu_0 I_S, $$
$$ \text{(5-2)} \quad \nabla \times \mathbf{B} = \mu_0 \mathbf{J}. $$
我们继续推迟讲解数学关系，单看这几个式子本身，就能看到等式的左边有电场 $\mathbf{E}$ （磁场 $\mathbf{B}$ ），而右边有电荷 $Q$ （电流 $I$ ）或电荷密度 $\rho$ （电流密度 $\mathbf{J}$ ）。看，电荷产生电场，电流产生磁场！
然而这不是故事的全部，因为事实上电磁场是可以互相转化的。法拉第发现了电磁感应，也就是说变化的磁场是可以产生电场的，这就是**法拉第定律 (Faraday’s Law)。类似地，麦克斯韦发现安培定律的描述并不完善，除了电流以外，变化的电场也可以产生磁场，这被称为**安培-麦克斯韦定律 (Ampere-Maxwell Law)。这两个定律分别是麦克斯韦方程组里的(2)和(4)的第二项，即：
法拉第定律（积分、微分形式）：
$$ \text{(6-1)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{l} = -\frac{d}{dt} \int_{S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{a}, $$
$$ \text{(6-2)} \quad \nabla \times \mathbf{E} = -\frac{\partial}{\partial t} \mathbf{B}. $$
安培-麦克斯韦定律（积分、微分形式）：
$$ \text{(7-1)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{l} = \mu_0 \epsilon_0 \frac{d}{dt} \int_{S} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{a}, $$
$$ \text{(7-2)} \quad \nabla \times \mathbf{B} = \mu_0 \epsilon_0 \frac{\partial}{\partial t} \mathbf{E}. $$
同样地，等式的左边有电场 $\mathbf{E}$ （磁场 $\mathbf{B}$ ），而右边有磁场 $\mathbf{B}$ （电场 $\mathbf{E}$ ）的导数 $\frac{d}{dt}$ 或偏导 $\frac{\partial}{\partial t}$ 。看，变化磁场产生电场，变化电场产生磁场！
需要指出的是，我这样的说法其实是不准确的，因为并不是真的某一个场“产生”的另一个场。这两个定律只是描述了电场（磁场）和磁场（电场）的变化率之间的定量关系，而不是因果关系。
小结一下，我们已经搞清楚了麦克斯韦方程组里每一项的意思，基本就是指出了电磁场的来源和变化电磁场的定量关系。下一步便是往我们这些粗浅的理解中加入数学，具体看看这些方程到底说了什么。在这之前，我们必须花一点时间了解一下向量微积分的皮毛。
普通的单变量微积分基本可以理解为乘法的一种拓展。我们想计算一个矩形的面积，我们用长 $x$ 乘宽 $y$ ，即 $xy$ 。如果宽不是一个定值而是根据长而变化的（也就是说宽是一个长的函数，即宽 $=y(x)$ ），那么我们就需要积分，记为“$\int y(x) \, dx$”。这样的想法也很容易推广到更高的维度，比如在一块体积 $V$ 内，若电荷密度为 $\rho$ ，那么这块体积内的总电荷就是 $Q=\rho V$ ；如果 $\rho$ 在空间中每一点都不一样，是个关于坐标的函数 $\rho(\mathbf{x})$ ，那么就要变成积分 $Q=\iiint \rho(\mathbf{x}) \, dV$ （这里$\iiint$ 表示是一个三维的积分，很多时候也可以省略写为一个$\int$ ）。
在向量场中，这个事情比较麻烦。首先两个向量的乘积的定义稍显复杂，必须使用点乘dot product，即 $\mathbf{u}\cdot\mathbf{v}$ ，它暗示着两个向量之间的角度，也就是有多么平行。如果 $\mathbf{u}$ 和 $\mathbf{v}$ 完全平行，它们的点乘是一个正值；如果方向相反，则是一个负值；如果垂直，那么为0。另一方面，我们不一定要像上一个电荷的例子一样积上整个体积 $V$ ，我们可以只积一个曲面 $S$ 或者一条曲线 $\gamma$ 。这就是所谓的曲面积分和曲线积分的概念。
曲面积分surface integral有如下形式：
$$ \text{(8)} \quad \int_S \mathbf{F} \cdot d\mathbf{a}, $$
其中 $S$ 表示我们需要积的曲面， $\mathbf{F}$ 是我们想要积的向量场， $\cdot$ 代表点乘， $\mathbf{a}$ 指向垂直于 $S$ 的方向。因此，我们看到，如果 $\mathbf{F}$ 和 $S$ 是平行的，那么点乘处处得0，这个曲面积分也为0。换句话说，曲面积分表示着向量场 $\mathbf{F}$ 穿过曲面 $S$ 的程度，因此也很形象地叫做通量flux。下图为两个简单的例子（虚线—-表示曲面所在的位置）：
→ → → → →
↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑
那么曲线积分line integral也很类似，只不过我们不积一个曲面 $S$ 而是一个一维的曲线 $\gamma$ 。它有如下形式：
$$ \text{(9)} \quad \int_\gamma \mathbf{F} \cdot d\mathbf{l}, $$
其中 $\gamma$ 表示我们需要积的曲线， $\cdot$ 代表点乘， $\mathbf{l}$ 指向曲线 $\gamma$ 的方向。不难看出，曲线积分表示着向量场 $\mathbf{F}$沿着曲线 $\gamma$的程度。下图为两个简单的例子（虚线--表示曲线 $\gamma$ ）：
→ → → → →
↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑ ↑
特别地，如果曲线是闭合的（首尾相连的），那么我们可以在积分符号∫上画一个圈，表示闭合，然后这个特殊的曲线积分叫做环量circulation，因为是积了一个环嘛。很显然，如果 $\mathbf{F}$ 是个保守力场，那么我随便找一个闭合曲线，做的功都一定为0（这就是保守力场的定义啊），所以保守力场的任意环量都为0。最后一提，“环量”这个名字很少使用，一般就直接叫做“闭合曲线的积分”。
定义一个通量所使用的曲面 $S$ 则不一定要是闭合的，任何曲面都可以。如果这个曲面很特殊恰好是闭合的，我们也可以在积分符号 $\iint$ 上画上一个圈，代表闭合，但这个量则没有一个特殊的名字了。
总结如下表：
| 曲面积分 | 曲线积分 | ||
|---|---|---|---|
| 表示向量场 | 通过曲面 | 沿着曲线 | 的程度 |
| 又叫做 | 通量 | －－ | |
| 若为闭合 | －－ | 环量 |
我非常不严谨地描述了曲面积分和曲线积分分别是什么。我们回头看看麦克斯韦方程组的积分形式，我们应该都能看懂了。
$$ \text{(10-1)} \quad \oint_{\partial V} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{a} = \frac{Q_V}{\epsilon_0}, $$
$$ \text{(10-2)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{l} = -\frac{d}{dt} \int_{S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{a}, $$
$$ \text{(10-3)} \quad \oint_{\partial V} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{a} = 0, $$
$$ \text{(10-4)} \quad \oint_{\partial S} \mathbf{B} \cdot d\mathbf{l} = \mu_0 I_S + \mu_0 \epsilon_0 \frac{d}{dt} \int_{S} \mathbf{E} \cdot d\mathbf{a}. $$
(1) 高斯定律：电场 $\mathbf{E}$ 在闭合曲面 $\partial V$ 上的通量，等于该曲面包裹住的体积 $V$ 内的电荷 $Q$ （乘上系数 $\frac{1}{\epsilon_0}$ ）；
(2) 法拉第定律：电场 $\mathbf{E}$ 在闭合曲线 $\partial S$ 上的环量，等于磁场 $\mathbf{B}$ 在该曲线环住的曲面 $S$ 上的通量的变化率（乘上系数 -1 ）；
(3) 高斯磁定律：磁场 $\mathbf{B}$ 在闭合曲面 $\partial V$ 上的通量，等于 0 ；
4) 安培麦克斯韦定律：磁场 $\mathbf{B}$ 在闭合曲线 $\partial S$ 上的环量，等于该曲线环住的曲面 $S$ 里的电流 $I$ （乘上系数 $\mu_0$ ），加上电场 $\mathbf{E}$ 在该曲线环住的曲面 $S$ 上的通量的变化率（乘上系数 $\mu_0 \epsilon_0$ ）。
虽然在我看来，这样的描述已经是非常通俗、没有任何数学了，但对于没有学习过微积分的同学来说，显然还是太晦涩了一点。那么我来举几个例子吧。
(1) 高斯定律：
例子1：假设我们有一个点电荷 $Q$ ，以其为球心作一个球，把这块体积称为 $V$ ，那么 $\partial V$ 就是这个球的表面。这个电荷 $Q$ 产生了一些电场，从中心的 $Q$ 向外发射，显然电场线都穿过了球的表面 $\partial V$ ，所以“闭合曲面 $\partial V$ 的通量”是个正数，不为0，而“该曲面包裹住的电荷”为 $Q$ ，也不为0。
例子2： 假设我们把电荷 $Q$ 替换为 $-Q$ ，那么所有的电场线方向都反过来了， $\partial V$ 的通量（记得通量中的点乘吗？）也因此获得了一个负号，所以“闭合曲面 $\partial V$ 的通量”变成了负数，而“该曲面包裹住的电荷”为 $-Q$ ，也变成了负数。等式再一次成立。
例子3： 假设我们把这个球的半径扩大为原来的2倍，这个球的表面积就变成了原来的4倍。与此同时，由于库仑力的反比平方定律，由于球表面与球心电荷Q的距离变成了原来的2倍，在球表面$\partial V$的电场强度也变成了原来的1/4。通量（电场和面积的积分）获得一个系数4，又获得一个系数1/4，所以“闭合曲面 $\partial V$ 的通量”没有变，而“该曲面包裹住的电荷”显然仍然为 $Q$ ，也没有变。
例子4： 事实上，我们随便怎么改变这一块表面积的大小、体积，算出来的通量都不会变（尽管会非常难算），因为等式的右边“该曲面包裹住的电荷”一直都没有变。
例子5： 假设我们把电荷移到这个曲面外面，那么电场线会从这个球的一面穿透进去，然后从另一面出来，所以当我们做积分的时候，两个方向的通量抵消了，整个“闭合曲面 $\partial V$ 的通量”为0，而此时我们的曲面没有包裹住任何电荷，所以“该曲面包裹住的电荷”也为0。等式成立。
(2) 法拉第定律：
例子6： 一圈闭合导线，环住了一块曲面 $S$ ，则记这个曲线的位置为 $\partial S$ ，那么经过 $\partial S$ 的电场 $\mathbf{E}$ 的环量其实就是导线内的电势（电压）。垂直于 $S$ 通过一些磁场 $\mathbf{B}$ ，则通过 $S$ 的磁通量不为0。然而此时导线内并没有电流，也就是说，并没有电压，“闭合曲线 $\partial S$ 的环量”为0。这是很显然的，因为磁通量并没有变化，没有电磁感应，换句话说，“曲面 $S$ 上的通量的变化率”为0。
例子7： 这个时候我突然增加磁场，所以磁通量变大了，“磁通量的变化率”为正，不为0。因此，等式的左边“闭合曲线 $\partial S$ 的环量”也为正，不为0，也就是说，导线内产生了一些电压，继而产生了一些感应电流。这正是大家熟悉的法拉第电磁感应。
例子8： 如果我不是增加磁场，而是减小磁场，那么磁通量变小了，“磁通量的变化率”为负。那么等式左边“闭合曲线 $\partial S$ 的环量”也获得了一个负号，换句话说，感应电流的方向反了过来。
(3) 高斯磁定律：
例子9：随便选择一个闭合曲面，整个曲面上的磁通量一定为0。这和电场的情况迥然不同，因此说明，不像有可以产生电场的“电荷”，这个世界上是没有能单独产生磁场的“磁荷”（也就是“磁单极子”）的。
(4) 安培-麦克斯韦定律：
例子10：假设我们有一个电流 $I$ ，以其为轴作一个圆，把这个圆称为 $S$ ，那么 $\partial S$ 就是这个圆的边缘。这个电流 $I$ 产生了一些磁场，（按照右手定则）绕着导线。显然磁场线和 $\partial S$ 都是“绕着导线”，方向一致，所以“闭合曲线 $\partial S$ 的环量”是个正数，不为0，而“该曲线环住的电流”为 $I$ ，也不为0。
例子11：假设我们改变电流方向，即把 $I$ 变成 $-I$ ，那么所有的磁场线方向都反过来了， $\partial S$ 的环量也因此获得了一个负号，所以“闭合曲线 $\partial S$ 的环量”和“该曲线环住的电流”均获得一个负号。等式再一次成立。
例子12：和高斯定律很像，我们随便怎么改变这一个环的大小、面积，只要环住的电流不变，算出来的环量都不会变（尽管可能会非常难算）。而若电流在这个环外面，尽管仍然有磁场存在，但在计算环量时相互抵消，使得等式两边都变成0。
例子13：“变化的电场产生磁场”（即第二项）的例子非常难找，这也正是安培当年没有自己发现、非要等到麦克斯韦帮忙才发现的原因。我这里不妨不再细述，读者只要接受这个设定就好。有兴趣的读者可以自己思考一个这种情况的例子。
最后，还记得我们之前说过“保守力场的任意环量都为0”吗？显然，要想让磁场的环量为0，那就只能既没有电流（方程(4)中的第一项），也没有变化的电通量（第二项），那么磁场只能为0。换言之，任何磁场都不是保守力场。想让电场的环量为0还比较简单，只需要令磁通量不变（方程(2)）就好了。换言之，只有在静电学（电磁场均静止不变）中，静电场才是保守力场。
麦克斯韦方程组描述了所有的电磁现象，从每个方程的名字也可以看出，方程组总结、整合了前人（库仑、高斯、安培、法拉第等）发现的各种现象和其方程（在麦克斯韦以前这样的方程可能有数十个），而麦克斯韦把它们总结归纳到了一起，用短短四个公式涵盖了所有现象，非常了不起。然而平心而论，积分形式仍然显得颇为繁琐，原因有二：1. 积分是很难算的，虽然每一个方程的左右两边都必然相等，但随便给你一个场和一个曲面/曲线，想把左侧的积分算出来极为困难；2. 也正因为如此，我们尽管有可以描述电磁场的方程，但给定一个特定的来源（比如天线中一个来回摇摆的电荷），我们想算出具体的 $\mathbf{E}$ 和 $\mathbf{B}$ 也是极为困难，因为我们只知道 $\mathbf{E}$ 和 $\mathbf{B}$ 在某个特殊曲面/曲线上的积分。
这就是微分形式的好处。首先，计算一个给定向量场的微分（散度和旋度）是很简单的，只要使用之前提到过的 $\nabla \cdot$ 和 $\nabla \times$ 算符就好，而这两个算符都有一套固定的算法。其次，散度和旋度代表着一个向量场的两种不同的自由度，有着非常直接的几何意义，从这两个量中恢复出向量场也是比较直观的过程。当然，我们又需要再准备一些向量微积分的知识，其中的重点就是散度和旋度。
散度divergence，顾名思义，是指一个向量场发散的程度。一个向量场 $\mathbf{F}$ 的散度是一个标量场（向量场的每一点有一个自己的散度），写作 $\nabla \cdot \mathbf{F}$ （这个写法也很直白，因为点乘就是标量）。如果一个点的散度为正，那么在这一点上 $\mathbf{F}$ 有向外发散的趋势；如果为负，那么在这一点上 $\mathbf{F}$ 有向内收敛的趋势。
旋度curl则指一个向量场旋转的程度。一个向量场 $\mathbf{F}$ 的旋度是一个向量场（向量场的每一点有一个自己的旋度，而且是一个向量；这是因为旋转的方向需要标明出来），写作 $\nabla\times\mathbf{F}$ （这个写法也很直白，因为叉乘就是向量）。如果一个点的旋度不为0，那么在这一点上 $\mathbf{F}$ 有漩涡的趋势，而这个旋度的方向表明了旋转的方向。
举些例子，以下是两个向量场的例子。其中第一个向量场往外发散，但完全没有旋转扭曲的趋势；第二个向量场形成了一个标准的漩涡，但没有任何箭头在往外或往里指，没有发散或收敛的趋势。
散度不为0、但旋度为0的向量场： ↖ ↑ ↗ ← · → ↙ ↓ ↘
旋度不为0、但散度为0的向量场： ↗ → ↘ ↑ · ↓ ↖ ← ↙
因此，如你所见，散度和旋度描述的都是非常直观的几何性质。只要知道一个向量场的散度和旋度，我们就可以唯一确定这个向量场本身（这是亥姆霍兹定理，我要是有兴致可以以后简单谈谈）。
麦克斯韦方程组的微分形式，就是要描述电磁场的散度和旋度。我前边说到，微分形式和积分形式是完全等价的，我很也可以很轻松地从一个形式推导出另一个形式，用的是高斯定理（不要和高斯定律混淆、又叫散度定理）和斯托克斯定理。
高斯定理Gauss’s Theorem：一个向量场 $\mathbf{F}$ 在闭合曲面 $\partial V$ 上的通量，等于该曲面包裹住的体积 $V$ 里的 $\mathbf{F}$ 全部的散度（ $\mathbf{F}$ 的散度的体积积分）。这是可以想象的，毕竟通量就是在计算有多少场从这个闭合曲面里发散出去了，也就是总共的散度（散度的积分）。
斯托克斯定理Stokes’ Theorem：一个向量场 $\mathbf{F}$ 在闭合曲线 $\partial S$ 上的环量，等于该曲线环住的曲面 $S$ 上的 $\mathbf{F}$ 全部的旋度（ $\mathbf{F}$ 的旋度的曲面积分）。这也是可以想象的，毕竟环量就是在计算有多少场和这个环方向一样（有多少场在沿着这个环旋转），也就是总共的旋度（旋度的积分）。
总结如下表：
| 曲面积分 | 曲线积分 | |
|---|---|---|
| 积分形式 | 通量 | 环量 |
| 联系 | 高斯定理 | 斯托克斯定理 |
| 微分形式 | 散度 | 旋度 |
了解了散度和旋度的概念之后，我们便可以读懂麦克斯韦方程组的微分形式了。
$$ \text{(11-1)} \quad \nabla \cdot \mathbf{E} = \frac{\rho}{\epsilon_0}, $$
$$ \text{(11-2)} \quad \nabla \times \mathbf{E} = -\frac{\partial}{\partial t} \mathbf{B}, $$
$$ \text{(11-3)} \quad \nabla \cdot \mathbf{B} = 0, $$
$$ \text{(11-4)} \quad \nabla \times \mathbf{B} = \mu_0 \mathbf{J} + \mu_0 \epsilon_0 \frac{\partial}{\partial t} \mathbf{E}. $$
(1) 高斯定律：电场 $\mathbf{E}$ 的散度，等于在该点的电荷密度 $\rho$ （乘上系数 $\frac{1}{\epsilon_0}$ ）；
(2) 法拉第定律：电场 $\mathbf{E}$ 的旋度，等于在该点的磁场 $\mathbf{B}$ 的变化率（乘上系数 -1 ）；
(3) 高斯磁定律：磁场 $\mathbf{B}$ 的散度，等于 0 ；
(4) 安培麦克斯韦定律：磁场 $\mathbf{B}$ 的旋度，等于在该点的电流密度 $\mathbf{J}$ （乘上系数 $\mu_0$ ），加上在该点的电场 $\mathbf{E}$ 的变化率（乘上系数 $\mu_0\epsilon_0$ ）。
我们可以看出，电荷和电流对电场和磁场干的事情是不一样的：电荷的作用是给电场贡献一些散度，而电流的作用是给磁场贡献一些旋度。然而变化的电磁场对对方干的事情是一样的，都是给对方贡献一些旋度。
想看一些具体例子的同学要失望了。微分形式的例子比较难举，因为微分形式主要是让计算更加简便，在数学上比较有优势，而应用到具体的现象上则不那么显而易见。不过，至少静电磁场的例子还是可以举的。比如，我们知道电场线总是从正电荷出发、然后进入负电荷，这正是在说电场的散度在正电荷处为正，在负电荷处为负。再例如我们知道磁场线总是绕着电流，而不会进入或发源于电流，这也就是在说磁场有旋度而一定没有散度。
我刚刚提到，微分形式的主要好处是数学上处理起来很简便，我现在就给一个例子，也就是著名的光速。想象我们在真空中，周围什么都没有。这个时候，显然电荷密度和电流密度均为0，所以麦克斯韦方程组的微分形式变成了：